Génération d’un SPP en configuration 1

Pour faciliter la mise en œuvre du balayage sur de larges zones le long des guides d’onde DLSPP, la table de translation [THORLABS NanoMAX 300], dotée de 3 transducteurs piézoélectriques possédant chacun une course de 20µm,a été remplacée par une platine contenant uniquement 3 transducteurs piézoélectriques [THORLABS APB301] dont les déplacements X,Y,Z sont plus étendus et valent 90µm. Par contre, cette augmentation de la plage de balayage est obtenue au détriment de la précision qui devient égale à 20nm (contre 5nm pour les NanoMAX 300). Cette platine est pilotée par le même contrôleur [Thorlabs BPC 203] et elle est donc totalement compatible avec les développements logiciels sous LabVIEW présentés dans le chapitre III (§III.3.C et III.5). Elle s’est donc intégrée sans modification notable sur la partie logicielle. Cette platine est dépourvue de réglages manuels par vis micrométriques. Pour contrebalancer cette absence, l’embase de la platine APB300 est fixée mécaniquement sur une table NanoMAX 300 utilisée en mode manuelle pour le positionnement initial avec l’assistance vidéo. L’ensemble conserve une hauteur identique à

Chapitre IV - Résultats expérimentaux

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l’assemblage précédent, donc ne nécessite pas d’ajustement complet du reste du montage autour de la tête SNOM.

Dans la configuration d’injection 1, le spot du laser KOHERAS est positionné juste avant la zone d’injection (voir insert MEB sur la figure 107) de manière à générer un mode à fuites initial sur l’interface Silice/Cr/Au/Air. Ce mode SPP se propage ensuite le long de l’interface jusqu’à atteindre l’entrée de la zone d’injection (figure 107 - zone 1). Une partie du SPP est alors transmise dans le polymère sous forme d’une onde évanescente à l’interface Au/Polymère. Le reste de la lumière est perdu sous forme de fuites radiatives dans l’air. Ces fuites sont clairement visibles (bande très claire saturée) au niveau de l’arête d’entrée de la zone d’injection sur l’image de l’amplitude de champ optique détecté par le SNOM. De manière à mieux visualiser le champ évanescent sur l’ensemble de la zone balayée, l’échelle de niveaux en fausses couleurs utilisée pour représenter le champ optique a été modifiée. De plus, les fuites dans l’air étant très importantes, les bornes choisies pour l’échelle de niveaux en fausses couleurs conduisent volontairement à une saturation du champ au niveau de l’arête d’entrée de la zone d’injection. Ces fuites dans l’air sont aussi visibles sur les simulations FDTD telles que celles présentées dans la partie II.2.G.a et illustrées sur la figure 46. Une fois l’arête entre les interfaces Silice/Cr/Au/Air et Si/Cr/Au/Polymère/Air franchie, le SPP se propage le long de l’interface Silice/Cr/Au/Polymère/Air sous la forme d’une combinaison linéaire de différents modes supportés sur cette nouvelle interface. Ces différents modes sont excités à partir de la même source laser et sont donc cohérents entre eux. Ils sont donc susceptibles d’interférer lorsqu’ils se superposent. Des franges d’interférences verticales sont clairement visibles sur la figure 107 au niveau de la zone 2*. Ces franges peuvent s’expliquer par l’interférence entre les différents modes se propageant sur l’interface Si/Cr/Au/Polymère/Air mais aussi par l’interférence de ces modes avec les fuites radiatives dans l’air créées au niveau de l’arête d’entrée du taper. Les modes ayant les longueurs de propagation les plus courtes (quelques µm) disparaissent alors rapidement.

D’autres franges sont également visibles juste avant l’arête d’entrée de la zone d’injection (figure 107 - zone 1). Ces franges peuvent être attribuées à l’onde stationnaire créée par la superposition du champ incident et du champ réfléchi sur l’arête. Cet effet d’onde stationnaire est conforme aux calculs FDTD effectués dans le paragraphe §II.2.G.a et illustrés en moyennant les résultats sur la figure 47.

De même, des franges d’interférence assez contrastées dues aux réflexions sont visibles sur les arêtes en forme de V aux deux bords de la zone d’injection (figure 107 - zone 3). Ces réflexions montrent que le confinement transverse progressif du champ ne se fait pas sans des pertes importantes liées au caractère non adiabatique de cette zone d’injection. Une forme plus progressive aurait été nécessaire pour réaliser une adaptation d’impédance plus efficace, mais la forme aurait alors été difficile à réaliser lors de la fabrication par LFE. D’autre part, cela aurait inévitablement augmenté de façon significative la longueur de la zone d’injection.

*

De manière à limiter la durée des balayages à quelques heures maximum, le pas dans la direction Z a été fixé à 1µm ce qui empêche de calculer par FFT l’indice effectif des modes interférant à partir de la cartographie de l’amplitude SNOM comme cela a été fait dans l’étude numérique par FDTD.

IV.3 - Caractérisation expérimentale de guides d’onde DLSPP

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Figure 107 : Cartographie de la topographie de surface et image 2D de la distribution en l’amplitude du signal SNOM d’un guide d’onde DLSPP

Il est possible de rechercher, à l’aide du modèle planaire présenté dans la première partie de ce manuscrit (§I.2.C.c), l’ensemble des modes plasmoniques (de polarisation TM) susceptibles d’apparaître dans le polymère. Il est néanmoins nécessaire de connaître précisément l’épaisseur de polymère déposée. Dans ce but, différents profils sont extraits de la topographie de surface de la figure 107 le long du ruban (de manière à accéder aussi à la largeur du guide). Ces profils sont regroupés sur la figure 108.

Figure 108 : Profils selon Y de la topographie de la surface le long du ruban en polymère

Ces profils permettent alors de déterminer les dimensions transversales du ruban mesurées par la micro-pointe SNOM. La hauteur mesurée est égale à hruban=69010nm et la largeur est égale à

9,71,5µm. L’erreur sur l’épaisseur dépend de la qualité de l’asservissement Shear-Force mais elle est généralement de l’ordre de grandeur de la précision de déplacement du transducteur piézoélectrique (20nm avec la platine APB300). La largeur du guide doit cependant être vérifiée sur les images MEB. En effet, le rayon de courbure de l’apex de la micro-pointe SNOM pouvant être compris entre quelques centaines de nanomètre et plusieurs µm, les largeurs des guides sont

Chapitre IV - Résultats expérimentaux

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généralement surévaluées. La largeur du guide mesurée au MEB est de wAu_MEB=8,190,81µm, ce qui

signifie que la pointe qui a effectué le balayage présenté figure 107 était large d’environ 1,5µm*. Connaissant l’épaisseur de polymère, il est désormais possible, à partir du modèle planaire, d’accéder à l’ensemble des modes supportés sur l’interface Silice/Cr/Au/Polymère/Air. Pour hruban=690nm et des épaisseurs de chrome hCr=10nm et d’or hAu=25nm, 8 modes sont permis.

Certains de ces couples de modes sont quasi dégénérés de sorte que l’on peut les regrouper sous la forme de 4 couples de modes.

Mode 1 (≡G1) Mode 2 (≡L1)

neff=1,059 LSPP=91,22µm neff=1,054 LSPP=29,52µm

Injection air=707,3nm Fuites radiatives air=739,4nm

Mode 3 (≡BSilice/Au_0) Mode 4 (≡BSilice/Au_0)

neff=1,479 LSPP=17,4µm neff=1,474 LSPP=26,3µm

silice=820,4nm air=186,0nm silice=909,9nm Fuites radiatives

Mode 5 (≡BAu/Polymère_0) Mode 6 (≡BAu/Polymère_0)

neff=1,661 LSPP=6,49µm neff=1,642 LSPP=5,44µm

silice=303,1nm air=185,9nm silice=318,3nm Fuites radiatives

*

Si l’on considère que la technique de fusion-étirage conserve le rapport des dimensions cœur/gaine (=9/125=0,072) lors de la fabrication de la pointe, une pointe de diamètre 1,5µm conduit à un cœur de 108nm soit une résolution optique largement sub-longueur d’onde.

IV.3 - Caractérisation expérimentale de guides d’onde DLSPP

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Mode 7 (≡BAu/Polymère_0) Mode 8 (≡BAu/Polymère_0)

neff=1,639 LSPP=20,6µm neff=1,611 LSPP=17,7µm

Fuites radiatives air=190,0nm Fuites radiatives Fuites radiatives

Tableau 17 : Modes de propagation existant sur une interface Silice/Cr/Au/Polymère/Air avec des épaisseurs de chrome hCr=10nm, d’or hAu=25nm et une hauteur de polymère hruban=690nm

Le mode 1 d’indice effectif 1,059 correspond à la génération d’un SPP à l’interface Au/Polymère en configuration de KR avec un nœud de champ Hy (donc un changement de signe sur Hy) au centre du ruban en polymère. Sur l’ensemble des modes supportés, le mode 1 est celui qui possède la longueur de propagation la plus élevée du fait du phénomène de couplage cumulatif dû à l’injection de lumière tout au long de l’interface (mode « growing » G1 – voir §I.2.C.c). En l’absence de ce

couplage KR, ce mode se propage sous la forme du mode 2 d’indice effectif 1,054 qui présente des fuites radiatives (mode « leaky » L1) dans le substrat en silice avec une longueur de propagation de

29,4µm. L’indice effectif proche de l’indice de réfraction de l’air s’explique par une délocalisation importante du champ évanescent dans l’air avec une profondeur de pénétration air d’environ

700nm.

Les modes 3 et 4 correspondent à des SPP se propageant majoritairement à l’interface Silice/Cr/Au. Le mode 3 est lié (évanescent dans la silice et dans le polymère) et le mode 4 présente des fuites radiatives dans l’air. Les longueurs de propagation sont déjà plus faibles que pour le mode 2 avec respectivement LSPP=17,4µm et LSPP=26,3µm.

Les quatre derniers modes correspondent à un SPP se propageant majoritairement à l’interface Au/Polymère. Le mode 5 est lié, le mode 6 présente des fuites dans l’air. Leurs longueurs de propagation sont très faibles – respectivement LSPP=6,49µm et LSPP=5,44µm - de sorte qu’ils

disparaissent très rapidement. Le mode 7 présente des fuites dans la silice et le mode 8 des fuites dans l’air et la silice. Les longueurs de propagation sont respectivement LSPP=20,6µm et LSPP=17,7µm.

Pour commencer, on peut remarquer que, même pour les modes possédant les longueurs de propagation les plus élevées - de l’ordre de LSPP20-30µm -, cette longueur de propagation reste

faible par rapport à la longueur à parcourir dans la zone d’injection. Il en résulte que la configuration 1 aboutit de toute façon à une injection finale dans le guide DLSPP qui n’est probablement pas efficace. En effet, l’énergie a déjà fuit en grande partie dans le substrat ou dans l’air (ou s’est dissipée dans le métal) en parcourant la zone d’injection avant d’arriver jusqu’à l’entrée du guide. La longueur de la zone d’injection devrait alors être plus courte mais la forme serait alors encore moins adaptée à une adaptation progressive donc adiabatique de l’impédance complexe ce qui ne serait pas non plus favorable à une injection efficace.

A partir de l’image de la distribution en amplitude SNOM présentée figure 107, il est malgré tout possible d’essayer d’estimer la longueur de propagation du champ évanescent dans la zone homogène de polymère située juste après l’arête. Pour cela, des profils de champ sont extraits le

Chapitre IV - Résultats expérimentaux

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long de l’axe de propagation. En effectuant plusieurs ajustements exponentiels suivant l’équation [129], on obtient une longueur de propagation de LSPP=54,19,0µm. De manière similaire aux guides

d’onde métalliques, l’indice de réfraction de l’or à 1,55µm calculé à partir des travaux de Rakíc69 sous-estime la longueur de propagation réelle mesurée avec le SNOM*. D’autre part, la valeur de la longueur de propagation ainsi mesurée dans la zone d’injection est probablement faussée car, lorsque le SPP atteint la zone de rétreint, un effet de focalisation permet de concentrer progressivement la lumière à l’entrée du guide d’onde DLSPP et ainsi de compenser en partie artificiellement l’atténuation des modes due aux dissipations par les fuites dans l’air et le substrat de silice ou due à l’absorption de la lumière dans les couches métalliques.

Ainsi, très peu de lumière arrive à l’extrémité du taper et se retrouve couplée dans le ruban en polymère. Le guide étant très large (wAu_MEB=8,19µm), il est fortement multimode d’où une

répartition de l’amplitude de champ à la surface du ruban complexe (figure 107 – zone 4). La longueur de propagation peut néanmoins être calculée en ajustant une courbe exponentielle sur un profil extrait de l’image SNOM 2D au-dessus du ruban (correspondant au trait pointillé blanc sur la figure 107). La longueur de propagation obtenue est de LSPP=26,00,4µm. Elle est donc parfaitement

cohérente avec les calculs effectués avec le modèle planaire où la longueur de propagation du mode 2 (L1) est de LSPP=29,5µm.

Une comparaison entre les profondeurs de pénétration dans l’air, les longueurs de propagation et les distributions de champ associés aux différents modes est possible à partir du tableau 17. Cette comparaison semble indiquer que les modes 1 et 2 seront à priori ceux majoritairement collectés par la micro-pointe fibrée du SNOM du fait d’une longueur de propagation plus élevée mais surtout à cause d’une importante délocalisation du champ dans l’air en comparaison des autres modes. C’est donc les seuls modes détectables au dessus du ruban diélectrique. De plus, l’indice effectif du mode 2 étant proche de l’indice de l’air, ce mode peut également être injecté efficacement dans la configuration de KR en localisant le spot laser directement à l’intérieur du taper. Les autres modes, d’indices plus élevés, seront alors totalement rejetés (configuration 2). Cette deuxième configuration a été testée sur les trois guides DLSPP les plus fins (guides placés dans le bas de la figure 106) de manière à éviter un comportement multimode.